DinâMica De PartíCulas
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    DinâMica De PartíCulas DinâMica De PartíCulas Document Transcript

    • PROBLEMAS RESOLVIDOS DE FÍSICA Prof. Anderson Coser Gaudio Departamento de Física – Centro de Ciências Exatas – Universidade Federal do Espírito Santo http://www.cce.ufes.br/anderson anderson@npd.ufes.br Última atualização: 17/07/2005 08:11 H RESNICK, HALLIDAY, KRANE, FÍSICA, 4.ED., LTC, RIO DE JANEIRO, 1996. FÍSICA 1 Capítulo 6 - Dinâmica da Partícula Problemas 01 02 03 04 05 06 07 08 09 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 30 31 32 33 34 35 36 37 38 39 40 41 42 43 44 45 46 47 48 49 50 51 52 53 54 55 56 57 58 59 60 61 62 63 64 65 66 67 68 69 70 71 72 73
    • Problemas Resolvidos de Física Prof. Anderson Coser Gaudio – Depto. Física – UFES Problemas Resolvidos 09. Uma força horizontal F de 53 N empurra um bloco que pesa 22 N contra uma parede vertical (Fig. 26). O coeficiente de atrito estático entre a parede e o bloco é 0,60 e o coeficiente de atrito cinético é 0,40. Considere o bloco inicialmente em repouso. (a) O bloco começará a se mover? Qual é a força exercida no bloco pela parede? (Pág. 116) Solução. Forças no bloco: fe ou fc N F y x P (a) A condição para que o bloco escorregue é que o seu peso (P) seja maior do que a força de atrito estático (fe). Forças em x: ∑F x =0 F−N =0 F=N (1) Força de atrito estático: f e ≤ μe N (2) Substituindo-se (1) em (2): f e ≤ μe F = 0, 60.(53 N) f e ≤ 31,8 N Este resultado significa que fe pode suportar um bloco de até 31,8 N de peso. Como o peso do bloco é menor do que esse limite máximo, o bloco não desliza. (b) A força exercida pela parede (FP) sobre o bloco tem duas componentes. A componente horizontal é a força normal e a vertical é a força de atrito. Ou seja: FP = Ni + f e j De acordo com o esquema acima e os valores dados no enunciado, temos: FP = (−53 N)i + (22 N)j [Início] ________________________________________________________________________________________________________ 2 a Resnick, Halliday, Krane - Física 1 - 4 Ed. - LTC - 1996. Cap. 6 – Dinâmica da Partícula
    • Problemas Resolvidos de Física Prof. Anderson Coser Gaudio – Depto. Física – UFES 12. Um estudante quer determinar os coeficientes de atrito estático e atrito cinético entre uma caixa e uma prancha. Ele coloca a caixa sobre a prancha e gradualmente levanta um dos extremos da prancha. Quando o ângulo de inclinação com a horizontal alcança 28,0o, a caixa começa a deslizar, descendo 2,53 m ao longo da prancha em 3,92 s. Ache os coeficientes de atrito. (Pág. 116) Solução. Considere o seguinte esquema da situação: y N x f a v0 = 0 P θ v θ r No momento em que a prancha está na iminência de deslizar, a caixa ainda está em equilíbrio. Nessas condições age sobre a caixa, além do peso (P) e da normal (N), a força de atrito estática (fs). Forças em y: ∑F y =0 N − P cos θ = 0 N = P cos θ (1) Forças em x: ∑F x =0 f s − P sen θ = 0 μ s N = P sen θ (2) Substituindo-se (1) em (2): μ s P cos θ = P sen θ μ s = tan θ = 0,5317 μ s ≈ 0,532 No momento em que o corpo desliza sobre a prancha, a força de atrito é do tipo cinético (fk). Forças em x: ∑F x = max f k − P sen θ = ma μ k N − mg sen θ = ma (3) Substituindo-se (1) em (3): μk mg cos θ − mg sen θ = ma ________________________________________________________________________________________________________ 3 a Resnick, Halliday, Krane - Física 1 - 4 Ed. - LTC - 1996. Cap. 6 – Dinâmica da Partícula
    • Problemas Resolvidos de Física Prof. Anderson Coser Gaudio – Depto. Física – UFES a = μk g cos θ − g sen θ (4) Análise do movimento ao longo da prancha (coordenada x): 1 x − x0 = vx 0t + ax t 2 2 1 − r − 0 = 0 + at 2 2 2r a=− 2 (5) t Igualando-se (4) e (5): 2r μ k g cos θ − g sen θ = − 2 t 2r μk = tan θ − 2 = 0, 49369 gt cos θ μ k ≈ 0, 494 [Início] 13. Um trabalhador quer empilhar areia em uma área circular em seu quintal. O raio do círculo é R. Nenhuma areia deve sair para fora da área determinada; veja a Fig. 28. Mostre que o volume máximo de areia que pode ser estocado dessa maneira é πμeR3/3, onde μe é é o coeficiente de atrito estático da areia com a areia. (O volume do cone é Ah/3, onde A é a área da base e h é a altura.) (Pág. 116) Solução. Considere o seguinte esquema: f N θ h y x θ θ P R O volume do monte cônico é dado por: ________________________________________________________________________________________________________ 4 a Resnick, Halliday, Krane - Física 1 - 4 Ed. - LTC - 1996. Cap. 6 – Dinâmica da Partícula
    • Problemas Resolvidos de Física Prof. Anderson Coser Gaudio – Depto. Física – UFES Ah π R 2 h V= = (1) 3 3 Pelo esquema acima, vemos que: h = R tan θ (2) Substituindo-se (1) em (2): π R 3 tan θ V= (3) 3 Vamos analisar a dinâmica de um grão de areia em particular. Forças em x: ∑F x =0 N − P cos θ = 0 N − mg cos θ (4) Forças em y: ∑F y =0 f − P sen θ = 0 μe N = mg sen θ (5) Substituindo-se (4) em (5): μe = tan θ (6) Substituindo-se (6) em (3): π R 3 μe V= 3 [Início] 20. O cabo de um escovão de massa m faz um ângulo θ com a vertical; veja a Fig. 31. Seja μc o coeficiente de atrito cinético entre o escovão e o assoalho e μe o coeficiente de atrito estático. Despreze a massa do cabo. (a) Ache o módulo da força F, dirigida ao longo do cabo, necessária para fazer com que o escovão deslize com velocidade uniforme sobre o assoalho. (b) Mostre que se θ for menor do que um certo ângulo, θ0, o escovão não poderá deslizar sobre o assoalho, por maior que seja a força aplicada ao longo do cabo. Qual é o ângulo θ0? (Pág. 117) Solução. Forças no escovão: ________________________________________________________________________________________________________ 5 a Resnick, Halliday, Krane - Física 1 - 4 Ed. - LTC - 1996. Cap. 6 – Dinâmica da Partícula
    • Problemas Resolvidos de Física Prof. Anderson Coser Gaudio – Depto. Física – UFES N y m f x θ F P (a) No movimento com velocidade constante, a força resultante sobre o escovão é nula. Forças em y: ∑F y =0 N − P − F cos θ = 0 N = mg + F cos θ (1) Forças em x: ∑F x =0 F sen θ − f c = F sen θ − μc N = 0 (2) Substituindo-se (1) em (2): F sen θ − μc mg − μc F cos θ = 0 μc mg F= sen θ − μc cos θ (b) Na situação de repouso do escovão, a força de atrito é estática. A força que age no escovão é idêntica à do item (a), substituindo-se μc por μe. μe mg F= sen θ − μe cos θ A condição para que a força F seja infinita e ainda assim o sistema permanecer em repouso é: sen θ − μe cos θ = 0 tan θ 0 = μe θ 0 = tan −1 μe [Início] 24. O bloco B na Fig. 33 pesa 712 N. O coeficiente de atrito estático entre o bloco B e a mesa é 0,25. Encontre o peso máximo do bloco A para o qual o sistema permanecerá em equilíbrio. ________________________________________________________________________________________________________ 6 a Resnick, Halliday, Krane - Física 1 - 4 Ed. - LTC - 1996. Cap. 6 – Dinâmica da Partícula
    • Problemas Resolvidos de Física Prof. Anderson Coser Gaudio – Depto. Física – UFES (Pág. 117) Solução. Como o sistema está em equilíbrio, o ponto onde os três cabos se encontram (ponto O) também está em equilíbrio. Diagrama das forças nesse ponto: TA TB’ O θ y x PA Forças em y no ponto O: ∑F y =0 TA sen θ − PA = 0 PA TA = (1) sen θ Forças em x no ponto O: ∑F x =0 TA cos θ − TB ' = 0 Como TB’ = TB (par ação-reação): B TB = TA cos θ (2) Substituindo-se (1) em (2): P TB = A (3) tan θ Forças no bloco B: NB fe TB y x PB Forças em y no bloco B: N B − PB = 0 N B = PB (4) ________________________________________________________________________________________________________ 7 a Resnick, Halliday, Krane - Física 1 - 4 Ed. - LTC - 1996. Cap. 6 – Dinâmica da Partícula
    • Problemas Resolvidos de Física Prof. Anderson Coser Gaudio – Depto. Física – UFES Forças em x no bloco B: TB − f e = 0 TB = f e = μe N B (5) Substituindo-se (4) em (5): TB = μe PB (6) Substituindo-se (3) em (6): PA = μe PB tan θ = 154, 733 N PA ≈ 1, 5 × 102 N [Início] 27. Um bloco desliza para baixo de uma calha de ângulo reto inclinada, como na Fig. 36. O coeficiente de atrito cinético entre o bloco e o material da calha é μc. Ache a aceleração do bloco. (Pág. 118) Solução. Considere o seguinte esquema da situação: Forças em z: ∑F z =0 N − P cos θ = 0 N = mg cos θ (1) Devemos considerar a força de atrito cinética total (fk) como sendo a soma de duas forças de atrito (fk’ e fk’’), cada uma surgindo a partir da interação entre a caixa e a calha na direção x. z N N’ 45 N’’ o y P f k = f + f k'' = μ k N ' + μ k N '' = 2 μ k N cos 45 k ' f k = 2 μk N (2) Substituindo-se (1) em (2): ________________________________________________________________________________________________________ 8 a Resnick, Halliday, Krane - Física 1 - 4 Ed. - LTC - 1996. Cap. 6 – Dinâmica da Partícula
    • Problemas Resolvidos de Física Prof. Anderson Coser Gaudio – Depto. Física – UFES f k = 2μk mg cos θ (3) Forças em x: ∑F x = max P sen θ − f k = ma (4) Substituindo-se (3) em (4): mg sen θ − 2 μk mg cos θ = ma ( a = g sen θ − 2 μk cos θ ) Este resultado indica que a aceleração será zero (condição de equilíbrio estático, na iminência de deslizar na calha) quando: sen θ = 2 μ s cos θ 1 μs = tan θ 2 Este resultado difere da situação de uma caixa na iminência de deslizar sobre uma superfície inclinada: μ s = tan θ [Início] 28. Os dois blocos, m = 16 kg e M = 88 kg, mostrados na Fig. 37 estão livres para se moverem. O coeficiente de atrito estático entre os blocos é μe = 0,38, mas a superfície abaixo de M é lisa, sem atrito. Qual é a força mínima horizontal F necessária para segurar m contra M? (Pág. 118) Solução. Para segurar m contra M, a condição necessária é que o módulo da força de atrito que M exerce em m para cima seja igual ao módulo do peso de m. Forças no bloco m: m fe Nm F y x a Pm Forças em x no bloco m: ∑F x = max F − N m = ma ________________________________________________________________________________________________________ 9 a Resnick, Halliday, Krane - Física 1 - 4 Ed. - LTC - 1996. Cap. 6 – Dinâmica da Partícula
    • Problemas Resolvidos de Física Prof. Anderson Coser Gaudio – Depto. Física – UFES F = ma + N m (1) Forças em y no bloco m: ∑F y =0 Pm − f e = mg − μe N m = 0 mg Nm = (2) μe Forças no bloco M: NM M N’ y fe’ x a PM Forças em x no bloco M: N 'm = Ma Como N = N’ (par ação-reação): N a= (3) M Substituindo-se (2) e (3) em (1): mg mg mg ⎛ m ⎞ F =m + = ⎜ + 1⎟ = 488,15311 N M μe μ e μe ⎝ M ⎠ F ≈ 4,9 ×102 N [Início] 30. Um bloco de 4,40 kg é colocado sobre um outro de 5,50 kg. Para que o bloco de cima escorregue sobre o de baixo, mantido fixo, uma força horizontal de 12,0 N deve ser aplicada ao bloco de cima. O conjunto dos blocos é agora colocado sobre uma mesa horizontal sem atrito; veja a Fig. 39. Encontre (a) a força máxima horizontal F que pode ser aplicada ao bloco inferior para que os blocos se movam juntos, (b) a aceleração resultante dos blocos, e (c) o coeficiente de atrito estático entre os blocos. (Pág. 118) Solução. ________________________________________________________________________________________________________ 10 a Resnick, Halliday, Krane - Física 1 - 4 Ed. - LTC - 1996. Cap. 6 – Dinâmica da Partícula
    • Problemas Resolvidos de Física Prof. Anderson Coser Gaudio – Depto. Física – UFES [Início] 31. Uma laje de 42 kg repousa sobre um assoalho sem atrito. Um bloco de 9,7 kg repousa sobre a laje, como na Fig. 40. O coeficiente de atrito estático entre o bloco e a laje é 0,53, enquanto o coeficiente de atrito cinético é 0,38. O bloco de 9,7 kg sofre a ação de uma força horizontal de 110 N. Qual é a aceleração resultante (a) do bloco e (b) da laje? (Pág. 118) Solução. Em primeiro lugar temos que verificar se haverá deslizamento entre o bloco e a laje. Isso ocorrerá se o módulo da força horizontal que atua no bloco (F) for maior do que o módulo da força de atrito estática entre o bloco e a laje (fs). Verificação: f s = μ s N m = μ s Pm = μ s mg ≈ 50 N Como F = 110 N, o bloco deslizará sobre a laje, sendo f a força de atrito cinético. Forças sobre o bloco: m Nm F f y x am Pm Forças em y sobre o bloco: ∑F y =0 N m − Pm = 0 N m = mg (1) Forças em x sobre o bloco: ∑F x =0 f − F = mam μc N m − F = mam (2) Substituindo-se (1) em (2) e resolvendo-se para am: F am = μc g − = −7, 6124 m/s 2 m am ≈ −7, 6 m/s 2 ________________________________________________________________________________________________________ 11 a Resnick, Halliday, Krane - Física 1 - 4 Ed. - LTC - 1996. Cap. 6 – Dinâmica da Partícula
    • Problemas Resolvidos de Física Prof. Anderson Coser Gaudio – Depto. Física – UFES Forças sobre a laje: Nm’ NM M f’ y x aM PM Forças em x sobre a laje: − f ' = MaM Como f = f’ (par ação-reação): f μN μ mg aM = − =− c m =− c = −0,86094 m/s 2 M M M aM ≈ −0,86 m/s 2 [Início] 40. Um disco de massa m sobre uma mesa sem atrito está ligado a um cilindro de massa M suspenso por uma corda que passa através de um orifício da mesa (veja a Fig. 42). Encontre a velocidade com a qual o disco deve se mover em um círculo de raio r para que o cilindro permaneça em repouso. (Pág. 119) Solução. O cilindro permanecerá em repouso se a tensão na corda que o sustenta for igual ao seu peso. Forças no cilindro: T M y x PM ∑F y =0 ________________________________________________________________________________________________________ 12 a Resnick, Halliday, Krane - Física 1 - 4 Ed. - LTC - 1996. Cap. 6 – Dinâmica da Partícula
    • Problemas Resolvidos de Física Prof. Anderson Coser Gaudio – Depto. Física – UFES T − PM = 0 T = Mg (1) Forças no disco: Nm m T’ Pm ∑F x = max T ' = Fc (2) Na Eq. (2) Fc é a força centrípeta responsável pelo movimento circular do disco e T’ = T (par ação- reação). mv 2 T= (3) r Substituindo-se (1) em (3): mv 2 Mg = r Mgr v= m [Início] 47. Um avião está voando em uma trajetória circular horizontal à velocidade de 482 km/h. As asas do avião estão inclinadas de 38,2o com a horizontal; veja a Fig,. 44. Encontre o raio do círculo no qual o avião está voando. Suponha que a força centrípeta seja totalmente fornecida pela força de sustentação perpendicular à superfície da asa. (Pág. 119) Solução. Como o avião descreve uma trajetória circular, está sujeito a uma força centrípeta (Fc). Esta é a componente radial da força de sustentação do ar (Fs). A força peso do avião (P) não contribui para Fc pois é ortogonal à direção radial. Considere o seguinte esquema: ________________________________________________________________________________________________________ 13 a Resnick, Halliday, Krane - Física 1 - 4 Ed. - LTC - 1996. Cap. 6 – Dinâmica da Partícula
    • Problemas Resolvidos de Física Prof. Anderson Coser Gaudio – Depto. Física – UFES Vista de cima y y θ Fs v x θ R x v P Forças em x: ∑F x = max mv 2 Fs sen θ = Fc = R mv 2 R= (1) Fs sen θ Forças em y: ∑F y =0 Fs cos θ − P = 0 mg Fs = (2) cos θ Substituindo-se (2) em (1): mv 2 v2 R= = = 2.322,1387 m mg sen θ g tan θ cos θ R ≈ 2, 32 km [Início] 52. Uma bola de 1,34 kg está presa a uma haste rígida vertical por meio de dois fios sem massa, de 1,70 m de comprimento cada. Os fios estão presos à haste em pontos separados de 1,70 m. O conjunto está girando em volta do eixo da haste, com os dois fios esticados formando um triângulo eqüilátero com a haste, como mostra a Fig. 45. A tensão no fio superior é 35,0 N. (a) Encontre a tensão no fio inferior. (b) Calcule a força resultante na bola, no instante mostrado na figura. (c) Qual é a velocidade da bola? ________________________________________________________________________________________________________ 14 a Resnick, Halliday, Krane - Física 1 - 4 Ed. - LTC - 1996. Cap. 6 – Dinâmica da Partícula
    • Problemas Resolvidos de Física Prof. Anderson Coser Gaudio – Depto. Física – UFES (Pág. 120) Solução. Considere o seguinte esquema da situação: y l T1 θ θ m m r l v x a T2 θ P l (a) Forças na bola em y: ∑F y =0 T1 cos θ − T2 cos θ − P = 0 mg T2 = T1 − = 8, 7092 N cos θ T2 ≈ 8, 7 N (b) A força resultante (R) que atua na bola vale: R = T1 + T2 + P R = ( −T1 sen θ i + T1 cos θ j) + ( −T2 sen θ i − T2 cos θ j) + ( −mgj) R = − (T1 + T2 ) sen θ i + ⎡(T1 − T2 ) cos θ − mg ⎤ j ⎣ ⎦ (1) R = − ( 37,8532 N) i + 0j (2) R ≈ − ( 38 N ) i (c) A resultante calculada no item (b) é a força centrípeta do movimento circular da bola em torno do eixo. Logo: ________________________________________________________________________________________________________ 15 a Resnick, Halliday, Krane - Física 1 - 4 Ed. - LTC - 1996. Cap. 6 – Dinâmica da Partícula
    • Problemas Resolvidos de Física Prof. Anderson Coser Gaudio – Depto. Física – UFES mv 2 Fc = R = (3) r A comparação das equações (1) e (2) nos dá o módulo de R: R = (T1 + T2 ) sen θ (4) Substituindo-se (4) em (3): mv 2 mv 2 (T1 + T2 ) sen θ = = r l sen θ v = sen θ (T1 + T2 ) l = 6, 4489 m/s m v ≈ 6, 4 m/s [Início] 53. Um cubo muito pequeno de massa m é colocado dentro de um funil (veja a Fig. 46) que gira em torno de um eixo vertical à taxa constante de v revoluções por segundo. A parede do funil forma um ângulo θ com a horizontal. O coeficiente de atrito estático entre o cubo e o funil é μc e o centro do cubo está à distância r do eixo de rotação. Encontre (a) o maior valor e (b) o menor valor de v para o qual o cubo não se moverá em relação ao funil. (Pág. 120) Solução. (a) Na situação em que o corpo está na iminência de subir a parede do funil observa-se o seguinte esquema de forças sobre o bloco: ________________________________________________________________________________________________________ 16 a Resnick, Halliday, Krane - Física 1 - 4 Ed. - LTC - 1996. Cap. 6 – Dinâmica da Partícula
    • Problemas Resolvidos de Física Prof. Anderson Coser Gaudio – Depto. Física – UFES y N θ m θ x fs P Embora tenhamos fs ≤ μsN, na condição limite de o bloco subir pela parede do funil isso implica em: f s = μs N Forças sobre o bloco que atuam na coordenada y: ∑F y =0 N y − Py − f sy = 0 Embora a força de atrito cinética seja definida como fs ≤ μsN, na condição de iminência de o bloco subir pela parede do funil isso implica em: f s = μs N Logo: N cos θ − mg − μ s N sen θ = 0 mg N= (1) cos θ − μ s sen θ Forças sobre o bloco que atuam na direção radial (coordenada x), onde Fc é a força centrípeta (força resultante na direção radial): ∑F x =0 Px + N x + f sx = Fc mv 2 0 + N sen θ + μ s N cos θ = r r v2 = N ( sen θ + μ s cos θ ) (2) m Substituindo-se (1) em (2): r mg v2 = ( sen θ + μs cos θ ) m ( cos θ − μ s sen θ ) sen θ + μ s cos θ v 2 = rg (3) cos θ − μ s sen θ Para converter v de m/s para rev/s (vrps), usaremos a seguinte identidade: v vrps = (4) 2π r Substituindo-se v de (4) em (3): tan θ + μ s 4π 2 r 2 vrps = rg 2 tan θ − μ s ________________________________________________________________________________________________________ 17 a Resnick, Halliday, Krane - Física 1 - 4 Ed. - LTC - 1996. Cap. 6 – Dinâmica da Partícula
    • Problemas Resolvidos de Física Prof. Anderson Coser Gaudio – Depto. Física – UFES 1 g tan θ + μs vrps = 2π r tan θ − μ s (b) Quando o bloco está na iminência de descer a parede do funil, vale o seguinte esquema de forças: y N fs θ θ x m P O desenvolvimento da solução é idêntico ao do item (a). [Início] 54. Devido à rotação da Terra, um fio de prumo pode não pender exatamente ao longo da direção da força gravitacional que a Terra exerce no próprio fio, mas pode desviar ligeiramente dessa direção. (a) Mostre que o ângulo de desvio θ (em radianos), em um ponto de latitude L, é dado por ⎛ 2π 2 R ⎞ θ =⎜ 2 ⎟ sen 2 L , ⎝ gT ⎠ onde R é o raio e T é o período de rotação da Terra. (b) Em que latitude esse desvio é máximo? De quanto é esse desvio? (c) Qual é o desvio nos pólos? E no equador? (Pág. 120) Solução. Considere o esquema a seguir: Fio de prumo Terra y T x θ θ r Fc Direção radial L L P Peso do prumo R À medida que a Terra gira em torno de seu eixo o peso do prumo descreve uma trajetória circular de raio r = R cos L e, portanto, está sujeito a uma força centrípeta (Fc) que é a resultante das forças peso do prumo (P) e tensão no fio do prumo (T) na direção radial. Vamos aplicar a segunda lei de Newton ao prumo. Em x: ∑F x = max T cos θ − mg = Fc cos L (1) ________________________________________________________________________________________________________ 18 a Resnick, Halliday, Krane - Física 1 - 4 Ed. - LTC - 1996. Cap. 6 – Dinâmica da Partícula
    • Problemas Resolvidos de Física Prof. Anderson Coser Gaudio – Depto. Física – UFES Em y: ∑F y = ma y T sen θ = Fc sen L Fc sen L T= (2) sen θ Substituindo-se (2) em (1): Fc sen L cos θ − mg = Fc cos L sen θ sen L mg = cos L + (3) tan θ Fc A força centrípeta do movimento circular do prumo vale: ⎛ 2π r ⎞ 2 m⎜ ⎟ 2 m4π 2 R 2 cos 2 L 4π 2 mR cos L = ⎝ mv T ⎠ Fc = = = (4) r R cos L R cos LT 2 T2 Substituindo-se (4) em (3): sen L T2 = cos L + mg 2 tan θ 4π mR cos L sen L ⎛ 2 cos L ⎞ tan θ = ⎜× ⎟ ⎝ 2 cos L ⎠ 2 gT cos L + 2 4π R cos L sen ( 2 L ) tan θ = (5) gT 2 2 cos L + 2 2 2π R O termo gT /2π R ≈ 580, enquanto que 2 cos2 L vale no máximo 2. Portanto, com boa aproximação 2 2 podemos dizer que: gT 2 gT 2 2 cos 2 L + ≈ 2 2π 2 R 2π R Também considerando-se que θ é um ângulo pequeno, podemos dizer que tan θ ≈ θ. Logo, com essas aproximações a Eq. (5) transforma-se em: 2π 2 R θ≈ sen ( 2 L ) (6) gT 2 (b) Como conhecemos a função θ = f(L), para determinar o valor de L que maximiza θ devemos igualar a zero a derivada de θ em relação a L. Ou seja: dθ 2π 2 R = 2 cos ( 2 L ) = 0 dL gT 2 cos ( 2 L ) = 0 π 2L = 2 π L= = 45 4 ________________________________________________________________________________________________________ 19 a Resnick, Halliday, Krane - Física 1 - 4 Ed. - LTC - 1996. Cap. 6 – Dinâmica da Partícula
    • Problemas Resolvidos de Física Prof. Anderson Coser Gaudio – Depto. Física – UFES Verificação da concavidade da função em L = π/4: d 2θ 4π 2 R 8π 2 R = (−2) sen ( 2 L ) = − sen ( 2 L ) dL2 gT 2 gT 2 Para L = π/4, sen (2L) = sen (π/2)=1. Logo: d 2θ 8π 2 R =− <0 dL2 gT 2 Como d2θ/dL2 < 0 implica em concavidade para baixo, L = π/4 é um ponto de máximo da função θ = f(L). (c) Nos pólos temos L = 90o = π rad. Logo, de acordo com (6) θ = 0. No equador temos L = 0o = 0 rad. Logo, de acordo com (6) θ = 0. [Início] 55. A posição de uma partícula de massa 2,17 kg que desloca em linha reta é dada por x = 0,179t 4 − 2, 08t 2 + 17,1 , onde x é dado em metros e t em segundos. Encontre (a) a velocidade, (b) a aceleração e (c) a força na partícula no instante t = 7,18 s. (Pág. 120) Solução. (a) dx( t ) v(t ) = = 4at 3 + 2bt dx Para t = 7,18 s: v(7,18 s) = 235,1559 m/s v(7,18 s) ≈ 235 m/s (b) dv( t ) a(t ) = = 12at 2 + 2b dx Para t = 7,18 s: a(7,18 s) = 106,5745 m/s 2 a(7,18 s) ≈ 107 m/s 2 (c) F(t ) = ma( t ) F(7,18 s) = ma(7,18 s) = 231, 2667 N F(7,18 s) ≈ 231 N [Início] ________________________________________________________________________________________________________ 20 a Resnick, Halliday, Krane - Física 1 - 4 Ed. - LTC - 1996. Cap. 6 – Dinâmica da Partícula
    • Problemas Resolvidos de Física Prof. Anderson Coser Gaudio – Depto. Física – UFES 65. Uma barcaça de canal, de massa m, está viajando com velocidade vi quando seu motor pára. A força de arrasto D com a água é dada por D = bv. (a) Encontre uma expressão para o tempo necessário para que a barcaça reduza a sua velocidade até vf. (b) Calcule numericamente o tempo para que uma barcaça de 970 kg, navegando inicialmente a 32 km/h, reduza a sua velocidade para 8,3 km/h; o valor de b é 68 N.s/m. (Pág. 121) Solução. Considere o esquema da situação a seguir: y x D m vi D m vf a a (a) O movimento da barcaça é retardado por uma aceleração variável, pois a força de arrasto da água de pende da velocidade do barco. Aplicando-se a segunda lei de Newton ao barco, na coordenada x: ∑F x = max dv −bv = m dx dv b = − dt v m v f dv b t ∫vi v m 0= − ∫ dt v b ln f = − t vi m m vf t=− ln (1) b vi (b) Substituindo-se os valores numéricos em (1) obtém-se: t = 19, 2499 s t ≈ 19 s [Início] ________________________________________________________________________________________________________ 21 a Resnick, Halliday, Krane - Física 1 - 4 Ed. - LTC - 1996. Cap. 6 – Dinâmica da Partícula